Dissymétrie de rayonnement dans les radiosources extragalactiques

HAL Id: tel-00007509

https://tel.archives-ouvertes.fr/tel-00007509

HAL is a multi-disciplinary open access

archive for the deposit and dissemination of sci-entific research documents, whether they are pub-lished or not. The documents may come from

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est destinée au dépôt et à la diffusion de documents scientifiques de niveau recherche, publiés ou non, émanant des établissements d’enseignement et de

Dissymétrie de rayonnement dans les radiosources

extragalactiques

Didier Fraix-Burnet

To cite this version:

Didier Fraix-Burnet. Dissymétrie de rayonnement dans les radiosources extragalactiques. Astro-physique [astro-ph]. Université Joseph-Fourier - Grenoble I, 1997. �tel-00007509�

DIPL ˆ

OME d’HABILITATION `a DIRIGER des RECHERCHES

UNIVERSIT´

E JOSEPH FOURIER

GRENOBLE I

DISSYM´

ETRIE DE RAYONNEMENT

DANS LES

RADIOSOURCES EXTRAGALACTIQUES

Didier FRAIX-BURNET

Pr´esent´ee le Mardi 8 Juillet 1997 devant le jury : S. Collin Pr´esidente

E. Ass´eo Rapporteur A. Ferrari Rapporteur J. Heyvaerts

SOMMAIRE

I. Introduction . . . 1

II. Dissym´etrie des radiosources `a grande ´echelle . . . 4

1) Propri´et´es g´en´erales . . . 4

2) Aberration relativiste . . . 5

3) Dissym´etrie intrins`eque de rayonnement . . . 5

4) Dissym´etrie initiale des jets . . . 6

III. Interaction jet/milieu interstellaire . . . 7

1) Le mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement . . . 7

2) Les indices observationnels . . . 7

3) Les indices th´eoriques . . . 9

4) Quelques probl`emes avec le mod`ele . . . 10

IV. Les jets optiques . . . 11

1) Introduction . . . 11

2) Le jet de M87: un jet typique? . . . 11

3) 3C66B: une source unique . . . 12

V. Les jets VLBI . . . 13

1) Introduction . . . 13

2) Le jet de 3C66B du parsec au kiloparsec . . . 13

3) Mod´elisation des jets VLBI . . . .15

VI. Turbulences magn´etiques . . . 18

VII. Projets et perspectives . . . 20

1) L’´etat du mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement . . . 20

2) L’avenir des observations . . . 20

3) Mod´elisation du rayonnement des radiosources . . . .22

4) Turbulences, m´ecanismes d’acc´el´eration des particules . . . 23

5) Unification physique des Noyaux Actifs de Galaxies . . . 24

Liste des publications . . . 26

Bibliographie . . . 28 Annexes

A. “A counterjet in the elliptical galaxy M87”

B. “The jet/interstellar medium interaction and the radiation properties of extra-galactic jets”

C. “First millimeter mapping of the jet and nucleus of M87”

D. “Interactive deconvolution with error analysis (IDEA) in astronomical imaging: application to aberrated HST images of SN1987A, M87, 3C66B”

E. “Two-fluid model for VLBI jets: I. Homogeneous and stationary synchrotron emis-sion simulations”

Introduction

I. Introduction

Quelques centaines de galaxies dans l’Univers pr´esentent des structures extraordinaires, d’une taille parfois gigantesque (jusqu’`a plusieurs dizaines de fois le rayon de la galaxie parente). Ces structures, visibles essentiellement dans le domaine des longueurs d’onde radio, sont caract´eris´ees par le noyau de ces galaxies (dites actives) et deux r´egions diffuses appel´ees “lobes”. Dans les deux tiers des cas environ, un ou deux jets extrˆemement bien collimat´es relient le noyau aux lobes.

Le rayonnement qui nous parvient des jets est du rayonnement synchrotron exclusivement. Deux ingr´edients sont dores et d´ej`a n´ecessaires: des particules relativistes (´electrons/positrons) et un champ magn´etique. Etant donn´ee la longueur de certains jets (jusqu’`a quelques centaines de m´egaparsecs), les ´electrons relativistes ne parviendraient plus `a ´emettre du rayonnement synchrotron tout le long du jet si une configuration particuli`ere n’existait pas. Deux id´ees sont envisag´ees `a l’heure actuelle: soit le jet est creux avec un champ magn´etique tr`es faible `a l’int´erieur, soit les ´electrons sont r´eacc´el´er´es le long du jet. Bien que l’id´ee du jet creux puisse ˆetre compatible avec les images `a tr`es haute r´esolution de certains jets, il semble douteux en revanche que cette structure se maintienne sur plusieurs kpc voire Mpc. De plus, le spectre ´energ´etique des particules acc´el´er´ees dans le noyau devrait ´evoluer vers les basses ´energies le long du jet, mais rien de syst´ematique n’est observ´e. L’hypoth`ese de la r´eacc´el´eration in situ des particules est donc plus plausible, et les m´ecanismes d’acc´el´eration actuellement envisag´es font intervenir des turbulences magn´etiques.

La plus grosse partie de mes recherches s’est en quelque sorte attach´ee `a d´eterminer l’origine du rayonnement dans les jets extragalactiques. J’ai abord´e cette ´etude sous de multiples facettes parce que je suis convaincu que seule une vision globale de ces objets autorise une approche suffisamment pr´ecise de leur physique. Prises individuellement, les diff´erentes composantes des radiosources (lobes, jets, jets VLBI, noyaux actifs,...) n’offrent que tr`es peu de renseignements.

La physique des m´ecanismes d’acc´el´eration des particules relativistes responsables du ray-onnement synchrotron des jets extragalactiques a ´et´e beaucoup d´evelopp´ee `a la fin des ann´ees 70 et dans les ann´ees 80. J’ai moi-mˆeme contribu´e tr`es modestement `a ce tra-vail pour le cas particulier du rayonnement synchrotron optique (Fraix-Burnet & Pelletier 1991). Mais le sujet est tomb´e un peu dans l’oubli ou plutˆot n’a pas fait de progr`es sub-stantiel. Non pas que l’origine des particules relativistes soit une question r´esolue, mais les observations n’arrivaient plus `a contraindre des th´eories assez sophistiqu´ees, qui de leur cˆot´e ne pouvaient fournir des relations quantitatives analytiques simples `a partir desquelles les observateurs pouvaient d´eduire les param`etres physiques dans les jets. Bicknell (1986) a cependant tent´e une telle approche par des consid´erations ´energ´etiques en admettant que le lobe est le r´esultat de l’´epuisement de l’´energie du jet par entrainement du milieu interstellaire. Cette hypoth`ese est cependant discutable (Fraix-Burnet 1992, Annexe B) et il me semble que la physique du rayonnement n’y est pas prise en compte d’une mani`ere satisfaisante.

Introduction

La dissym´etrie des jets et des radiosources constitue `a mon avis une approche nouvelle potentiellement riche et j’en ai fait le th`eme f´ed´erateur de mes travaux. Expliquer pourquoi un jet rayonne alors que son oppos´e n’est pas visible est un objectif ultime: lorsque nous l’aurons atteint, nous aurons alors vraiment compris la physique des jets extragalactiques. Ce m´emoire s’articule autour de l’id´ee centrale que les jets sont non-relativistes et qu’une population de particules ultra-relativistes (´electrons-positrons) suppl´ementaires explique le rayonnement synchrotron. Ce concept de jet `a deux fluides, que j’avais d´ej`a utilis´e dans un travail avec G. Pelletier sur l’acc´el´eration des particules autour d’une onde de choc, r´eussi le tour de force de fournir une physique commune `a l’ensemble des ´echelles et ´energies trouv´ees dans les radiosources. Il est utilis´e avec beaucoup de succ`es dans les processus d’accr´etion/´ejection `a l’origine des jets extragalactiques (Ferreira & Pelletier 1995), il donne des r´esultats remarquables sur la production de rayonnement haute-´energie (UV, X et γ) dans les noyaux actifs de galaxies (Marcowith, Henri & Pelletier 1995), enfin il s’applique naturellement aux processus d’acc´el´eration des particules notamment dans les jets `a grande ´echelle (Fraix-Burnet & Pelletier 1991). Je montrerai dans ce m´emoire comment il explique aussi les propri´et´es observ´ees de l’´echelle du pc (jets VLBI) jusqu’`a l’´echelle des lobes radio.

Ce concept de jet `a deux fluides m’a conduit `a la mise au point d’un mod`ele, encore qualitatif, sur le rayonnement intrins`equement dissym´etrique des jets `a grande ´echelle. Je crois qu’une partie des difficult´es `a relier observation et th´eorie vient de ce qu’on oublie trop facilement qu’il existe n´ecessairement deux plasmas, dont un seul rayonne, les m´ecanismes d’acc´el´eration permettant ce rayonnement ´etant port´es par le plasma invisible. Or on voudrait d´eduire du rayonnement de l’un, les propri´et´es globales de l’autre alors que les deux plasmas ne sont pas totalement interd´ependants. Le mˆeme probl`eme se pose `a l’´echelle VLBI, et les corr´elations observ´ees entre les diff´erentes ´echelles imposent des consid´erations globales des jets VLBI aux radiosources plus g´en´eralement. Toutes mes recherches se situent dans ce cadre de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement pour des jets bi-fluides, `a toutes les ´echelles, et ont pour objectif d’appuyer le mod`ele par des observations et de le quantifier par des approches th´eoriques.

A ce jour, j’ai le sentiment d’avoir les preuves d´efinitives que les deux jets oppos´es d’une mˆeme radiosource ne rayonnent pas de la mˆeme fa¸con. Je pense ´egalement qu’il existe des preuves convaincantes qu’un jet peut exister sans rayonner, pr´ediction logique du concept de jet `a deux fluides. Ce concept fourni de plus un cadre remarquablement coh´erent `a l’ensemble des radiosources et `a tous les ph´enom`enes associ´es.

Pour vous en convaincre, je commencerai par aborder la probl´ematique des dissym´etries dans les radiosources (Chap. II) avant de pr´esenter le mod`ele de rayonnement intrins`eque pour les jets (Chap. III). La preuve la plus forte en faveur de mon mod`ele vient des jets optiques qui furent l’objet de ma th`ese d’Universit´e et qui m’offrent maintenant deux exemples clairs de jets intrins`equement dissym´etriques (Chap. IV). Les dissym´etries `a petite et grande ´echelle ´etant tr`es corr´el´ees, je me devais d’aborder la physique des jets VLBI. C’est ce qui est fait au chapitre V. Malheureusement, le mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement reste assez qualitatif. Une tentative de quantification est pr´esent´ee en chapitre VI, mais autant le dire tout de suite, ce chapitre n’est pas clos. Cela fait partie des nombreux projets que je souhaite conduire dans les ann´ees futures. Ce

Introduction

m´emoire marque une ´etape dans mes recherches puisqu’apr`es avoir rassembl´e les preuves suffisantes qu’une dissym´etrie intrins`eque de rayonnement existe bel et bien dans les jets, il est important de se tourner maintenant vers une mod´elisation plus rigoureuse (Chap. VII).

Dissym´etrie des radiosources

II. Dissym´

etrie des radiosources `

a grande ´

echelle

1) Propri´et´es g´en´erales

Les radiosources extragalactiques sont des objets fascinants de l’Univers, de part les ´energies mises en jeu, leurs dimensions, la physique sous-jacente, mais aussi de part leur esth´etique. Ces gigantesques volutes, voiles, filaments ou jets s’´etalent en des formes tr`es vari´ees mais toujours majestueuses. En premi`ere approximation, les structures sont rela-tivement sym´etriques, les lobes ´etant situ´es de part et d’autre du cœur de la radiogalaxie. Parmi les sources courb´ees les plus sym´etriques, les formes peuvent s’expliquer par une ro-tation plus ou moins brusque du cœur, donc de la direction du jet (sym´etrie en “S”), ou par une “oscillation” du cœur autour d’une certaine position (en pratique autour d’un centre de gravit´e commun avec un compagnon), ou encore par le mouvement du cœur `a travers le milieu intergalactique (sym´etrie en “C”). Dans les cas plus tordus, le milieu ambiant (interstellaire et intergalactique) semble jouer un rˆole pr´epond´erant et les cons´equences visuelles sont amplifi´ees par effet de projection. D’une mani`ere g´en´erale, les dissym´etries structurelles des lobes et des jets de part et d’autre du cœur d’une radiogalaxie ne posent pas de probl`eme particulier. Elles sont tout de mˆeme r´ev´elatrices d’environnements tr`es souvent dissym´etriques.

Par contre, la dissym´etrie de brillance des jets est beaucoup moins simple qu’il n’y paraˆıt. Il faut savoir qu’environ un tiers des radiosources pr´esentent deux jets oppos´es (sources bilat´erales), un tiers ne montre qu’un seul jet (sources unilat´erales) alors que dans le tiers restant aucun jet n’est visible (sources sans jet). Pour ces derni`eres, on pourrait penser que le jet n’existe pas, c’est-`a-dire que la machine centrale a stopp´e l’´ejection d’´energie collimat´ee. Ceci suppose toutefois que la dur´ee de vie du rayonnement synchrotron (plus pr´ecis´ement la dur´ee pendant laquelle un ´electron a encore assez d’´energie pour rayonner `a une longueur d’onde donn´ee) dans le lobe soit bien sup´erieure au temps de propagation du plasma le long du jet (de 3 103

` a 109

ann´ees selon la taille des sources et la vitesse adopt´ee pour le jet). Cette interpr´etation peut donc tout-`a-fait ˆetre remise en cause puisqu’un ´electron du lobe ne peut rayonner que pendant environ 105

ans. De mˆeme, on pourrait penser que le cœur des sources unilat´erales n’´emet un jet que d’un seul cˆot´e. Comme deux lobes sont visibles, une alternance du cˆot´e d’´ejection s’impose (mod`ele connu sous le nom de flip-flop). Outre les probl`emes conceptuels et th´eoriques que pose cette interpr´etation, nous savons maintenant que dans un certain nombre de cas, le jet est pr´esent mais ne rayonne pas ou faiblement. C’est le cas de M87 (Fig. A1) o`u nous avons d´ecouvert (Sparks et al. 1992, Annexe A) la contrepartie optique du point brillant du lobe situ´e du cˆot´e du contrejet (invisible), preuve que le jet alimentait le lobe il y a encore un si`ecle environ (dur´ee de vie du rayonnement synchrotron en optique). A moins d’un hasard malheureux, il est plus vraisemblable d’admettre que le contrejet est bien l`a ... mais on ne le voit pas. Je vais donc continuer dans cette ligne en admettant qu’`a partir du moment o`u un lobe est pr´esent, le jet sous-jacent est physiquement pr´esent. Ne reste plus qu’`a (!) expliquer la

Dissym´etrie des radiosources

dissym´etrie en visibilit´e dans une mˆeme radiosource, ce qui permettra d’expliquer les trois types de sources (unilat´erales, bilat´erales et sans jet). Trois interpr´etations sont possibles, et elles correspondent me semble-t-il `a une hi´erarchie dans la complexit´e des processus physiques impliqu´es. Il est bien entendu que les trois ph´enom`enes peuvent intervenir simultan´ement, mais nous allons les envisager s´epar´ement ici.

2) Aberration relativiste

Si on ne s’occupe pas de l’origine du rayonnement d’un jet extragalactique, l’id´ee intu-itive qui vient `a l’esprit est que le jet perd de l’´energie en rayonnant, et donc il n’y a pas vraiment de raison que les deux jets oppos´es ne rayonnent pas de la mˆeme mani`ere ... intrins`equement. Il suffit alors d’imaginer que les jets sont relativistes, et s’ils ont la bonne id´ee de pointer vers nous, alors l’amplification Doppler favorisera un jet aux d´epens de son oppos´e. Les sources bilat´erales sont alors grosso modo dans le plan du ciel, les sources unilat´erales pointent vaguement vers nous. Quant aux sources sans jet, disons que les jets rayonnent trop faiblement pour ˆetre vus (mais pourquoi?). Non seulement cette interpr´etation est simple, mais elle pr´esente ´enorm´ement d’avantages. Premi`erement, la diff´erence de brillance entre deux jets oppos´es nous donnent une contrainte `a la fois sur la vitesse et sur l’angle du jet par rapport `a la ligne de vis´ee, le tout par une formule (Doppler) math´ematiquement ´el´ementaire. Deuxi`emement, elle s’ins`ere bien dans l’ensemble des ph´enom`enes relativistes observ´es dans les noyaux actifs de galaxies et permet une clas-sification rudimentaire des diff´erentes radiosources en fonction de l’orientation (par ex. Barthel 1989).

Malheureusement, cela ne colle pas tr`es bien avec les observations quand on regarde plus en d´etail. J’y reviendrai dans les justifications observationnelles du mod`ele que j’ai d´evelopp´e (Chap. III). Mais (i) c’est sˆurement faux dans au moins deux cas, M87 et 3C66B; (ii) il est g´en´eralement admis que les vitesses `a grandes ´echelles ne sont que mod´er´ement relativistes, pour les sources bilat´erales tout au moins (radiosources du type FRI); (iii) c’est en contradiction avec les corr´elations trouv´ees entre la visibilit´e d’un jet et les propri´et´es de rayonnement des lobes, que les sources soient unilat´erales ou non. Et je ne parle pas des arguments th´eoriques que je d´evelopperai plus loin (§III.3). Il est donc ´evident que l’aberration relativiste ne peut expliquer les dissym´etries et l’unilat´eralit´e `a elle toute seule. Du reste, de quelle vitesse s’agit-il? De celle du jet lui-mˆeme? De celle des ´electrons relativistes dans leur ensemble? Cette interpr´etation ne r´epond bien sˆur pas `a ce genre de question parce qu’elle ignore la physique du jet, notamment la physique du rayonnement. Essayons donc de regarder un peu plus loin.

3) Dissym´etrie intrins`eque de rayonnement

L’alternative au mod`ele pr´ec´edent est que les deux jets oppos´es rayonnent chacun `a leur mani`ere, parce qu’ils ´evoluent diff´eremment et/ou rencontrent des conditions diff´erentes au cours de leur propagation (milieu interstellaire dissym´etrique dans la galaxie). C’est le sujet principal de ce m´emoire.

Les observations montrent clairement une interaction entre le jet et le milieu interstellaire (par ex. Jackson et al. 1994; Carilli, Perley & Harris 1994), mais elles r´ev`elent uniquement

Dissym´etrie des radiosources

les cons´equences de cette interaction sur le milieu interstellaire. Cependant nous savons que l’environnement des radiosources est dissym´etrique, ainsi que certaines composantes du milieu interstellaire (gaz ionis´e et poussi`ere, voir r´ef´erences dans Gopal-Krishna et Wiita 1996). Les cons´equences de cette interaction sur le rayonnement des jets ´etaient jusqu’`a pr´esent hors de port´ee des observations, mais l’´etude th´eorique de l’acc´el´eration des particules `a l’int´erieur des jets conduit n´ecessairement `a prendre en compte les conditions locales comme je le pr´eciserai plus loin, et pousse donc vers un rayonnement dissym´etrique. Nous avons un certain nombre de preuves observationnelles maintenant (cf Chap. III) mais nous ne pouvons encore pas directement imputer le milieu interstellaire et ´eliminer la troisi`eme explication possible pour les dissym´etries.

4) Dissym´etrie initiale des jets

Les deux interpr´etations pr´ec´edentes supposent que les jets ont les mˆemes propri´et´es ini-tiales d’´energie, de champ magn´etique, de densit´e, de pression interne et de structure. Qu’en est-il vraiment? Nous n’en savons rien d’un point de vue observationnel. Cepen-dant, depuis seulement quelques ann´ees, des th´eoriciens audacieux tentent d’´ejecter des jets oppos´es aux ´energies initiales diff´erentes (Wang et al. 1992; Chagelishvili et al. 1996). Cela semble tout-`a-fait possible avec une structure du champ magn´etique bien adapt´ee mais n´eanmoins r´ealiste. Il est donc d´emontr´e qu’un disque d’accr´etion peut ´ejecter deux jets oppos´es aux propri´et´es l´eg`erement diff´erentes. Les cons´equences sur le rayonnement sont in´evitables mais restent `a ˆetre quantifi´ees notamment `a quelques kpc du noyau. Dans M87 par exemple, le rayonnement du jet VLBI est d´ej`a intrins`equement dissym´etrique `a l’´echelle du parsec (Reid et al. 1989). Plus g´en´eralement, il existe une corr´elation tr`es forte entre la direction du jet VLBI (presque toujours unilat´eral) et le jet le plus brillant `a grande ´echelle. Ces deux points trouveraient l`a une explication simple.

Je ne d´evelopperai cependant pas cette possibilit´e dans ce m´emoire puisqu’avant d’esp´erer le montrer observationnellement, il faut avoir pris en compte les effets d’environnement.

Interaction jet/milieu interstellaire

III. Interaction jet/milieu interstellaire

1) Le mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement

Bien que ce mod`ele ait ´et´e le fruit d’une synth`ese de r´esultats observationnels et th´eoriques, nous allons tout de suite en expliciter son principe de base, et je pr´esenterai ensuite les arguments en sa faveur. L’ensemble est pr´esent´e plus en d´etail dans l’Annexe B (Fraix-Burnet 1992).

Intuitivement, on s’attend `a ce qu’un jet rayonne d’autant plus que son interaction avec le milieu interstellaire est forte. Ceci n’est vrai que si le rayonnement est thermique ou provenant de raies excit´ees par cette interaction. Pour du rayonnement synchrotron, ceci est beaucoup moins ´evident, et mˆeme faux dans certaines conditions physiques. En ad-mettant pour le moment (voir §III.3) que les particules responsables du rayonnement syn-chrotron sont acc´el´er´ees par des turbulences MHD g´en´er´ees par l’interaction du jet avec le milieu interstellaire, le principe de base du mod`ele est qu’un jet rayonne d’autant plus qu’il interagit moins avec le milieu interstellaire.

Les cons´equences d’un tel postulat dans les sources unilat´erales sont:

1) le jet invisible perd plus d’´energie cin´etique dans l’interaction avec le milieu interstel-laire, injectant moins d’´energie dans les lobes;

2) une diff´erence dans les spectres synchrotron des deux lobes doit donc exister;

3) le milieu interstellaire est dissym´etrique dans un rapport de densit´e de 2 `a 4 environ; et d’une mani`ere plus g´en´erale:

4) le rayonnement des jets provient plutˆot des bords du jet surtout pour les longueurs d’onde les plus courtes.

5) la visibilit´e d’un jet ne doit pas d´ependre de la radiosource parente (bilat´erale, uni-lat´erale ou sans jet).

L’id´ee de base est tr`es simple, mˆeme si elle est contraire `a l’intuition premi`ere, mais c’est la seule fa¸con de rendre coh´erent l’ensemble des observations et des mod`eles th´eoriques d’acc´el´eration des particules. Elle constitue de plus un nouveau point de vue sur les radiosources que j’essaie de mener le plus loin possible (voir Chap. VII). Bien qu’une premi`ere tentative de quantification ait ´et´e faite dans l’Annexe B, ce mod`ele reste pour le moment essentiellement qualitatif parce qu’il implique des calculs de MHD non-lin´eaire plutˆot complexes (Chap. VI).

2) Les indices observationnels

Tout d’abord, mˆeme les jets tr`es sym´etriques en apparence ne le sont pas dans le d´etail, les surbrillances (nodosit´es) n’´etant pas aux mˆemes endroits. Deux observations cl´es sont `a la base du mod`ele: l’´emission synchrotron semble provenir du bord des jets, et il existe une triple corr´elation entre la visibilit´e d’un jet, le taux de d´epolarisation et l’indice spectral du lobe correspondant.

Interaction jet/milieu interstellaire

La premi`ere caract´eristique, r´ev´el´ee dans seulement quelques cas o`u la sensibilit´e et la r´esolution spatiale instrumentales le permettent, montre que les particules sont acc´el´er´ees et/ou le champ magn´etique est amplifi´e sur les r´egions p´eriph´eriques du jet. La zˆone d’interaction entre le jet et le milieu interstellaire est donc impliqu´ee dans les processus de rayonnement. Notons ´egalement que les ´electrons relativistes et/ou le champ magn´etique doivent se trouver confin´es. En effet, un ´electron peut rayonner en synchrotron `a la mˆeme fr´equence radio dans un champ magn´etique homog`ene pendant environ 105

− 106

ans. Cela repr´esente au minimum 30 kpc, distance beaucoup plus grande que la largeur des structures observ´ees, et mˆeme plus grande que le diam`etre de la plupart des jets!

Par ailleurs il existe une corr´elation assez forte entre le taux de d´epolarisation d’un lobe et la visibilit´e du jet correspondant. Cette propri´et´e, connue sous le nom “d’effet Laing-Garrington” (Laing 1988, Garrington et al. 1988), montre que le lobe qui se trouve du cˆot´e du jet invisible est le plus d´epolaris´e. Pour les partisans de l’aberration relativiste, ce lobe se trouve plus loin de nous et donc son rayonnement traverse plus de milieu d´epolarisant. Mais je pr´etend que l’effet est intrins`eque et que la visibilit´e du jet influe sur les propri´et´es du rayonnement synchrotron des lobes (voir aussi par exemple Parma et al. 1993). En r´ealit´e, l’effet Laing-Garrington est un r´esultat partiel faisant partie d’une triple corr´elation entre la visibilit´e du jet, le taux de d´epolarisation et l’indice spectral du rayonnement du lobe correspondant (Fig. B1). L’indice spectral du lobe est une propri´et´e intrins`eque non soumise `a l’effet Doppler (c’est un invariant relativiste et de plus les mouvements dans les lobes sont sans aucun doute largement sub-relativistes). Le taux de d´epolarisation et l’indice spectral sont clairement corr´el´es, de mˆeme que la visibilit´e du jet impose des domaines de valeurs bien d´efinies pour ces param`etres (pointill´es sur la figure B1). Cette triple corr´elation implique donc que la visibilit´e du jet et le taux de d´epolarisation sont des propri´et´es intrins`eques ne d´ependant pas de l’orientation de la radiosource ou d’effets d’aberration. La figure met aussi en ´evidence le fait que les propri´et´es d’un lobe dont le jet correspondant est invisible, ne d´ependent absolument pas du type de radiosources (source avec un seul ou aucun jet visible). Il faudrait compl´eter la figure B1 avec des donn´ees pour les radiosources bilat´erales, mais il semble que les propri´et´es d’un lobe d´ependent simplement du fait que le jet correspondant est visible ou non.

Outre cet argument d’ordre statistique, il existe au moins deux objets pour lesquels nous savons que les propri´et´es de rayonnement sont intrins`equement dissym´etriques. Je d´etaillerai le cas de 3C66B dans le §IV.3 parce qu’il constitue la premi`ere preuve directe, grˆace `a la connaissance du spectre complet des deux jets.

La radiogalaxie M87, bien connue parce qu’´etant l’une des plus proches de nous (15 Mpc), est une sorte de cas d’´ecole. La sensibilit´e et la r´esolution des t´elescopes permettent une ´etude tr`es pouss´ee de cette source unilat´erale. Le verdict est ici sans appel: les deux jets ont bien des propri´et´es de rayonnement diff´erentes, le contrejet invisible ´etant intrins`equement plus faible. Le rapport d’intensit´e entre les deux jets est tel que, dans l’interpr´etation rela-tiviste, le jet devrait pointer `a moins de 5◦ _{de nous avec une vitesse hautement relativiste,}

en compl`ete contradiction avec la structure de la source, ainsi qu’avec les mouvements apparents faiblement relativistes observ´es mˆeme `a grande ´echelle (Reid et al. 1989). De plus, les cartes de polarisation tr`es d´etaill´ees montrent que le taux de d´epolarisation dans le jet (en apparence superpos´e au lobe) est beaucoup plus faible que dans les lobes et

Interaction jet/milieu interstellaire

n’´evolue pratiquement pas en s’´eloignant de la source. C’est donc tout-`a-fait contraire `a l’interpr´etation en terme d’orientation de l’effet Laing-Garrington. qui pr´evoit une diminu-tion r´eguli`ere du taux de d´epolarisadiminu-tion.

Du cˆot´e du milieu interstellaire, des corr´elations entre la visibilit´e du jet et l’intensit´e des filaments ionis´es ont ´et´e mises en ´evidence dans les sources unilat´erales. Il y a donc bien dissym´etrie du milieu interstellaire, en relation avec la visibilit´e du jet, mˆeme si le lien entre les deux n’est pas tr`es ´evident dans ce cas. Je pense plutˆot que les filaments ionis´es sont des traceurs de la composante du milieu interstellaire influen¸cant le plus directement le rayonnement synchrotron des jets.

D’apr`es des arguments th´eoriques et des r´esultats de simulations num´eriques, un rapport de densit´e de 2 `a 4 environ de part et d’autre du centre de la galaxie suffirait et se trouve parfaitement en accord avec des observations de d´epolarisation dans les radiosources et les observations dans le domaine X. J’attend avec impatience des cartes X suffisamment sensibles et de r´esolution de l’ordre de la seconde d’arc pour faire des corr´elations entre le gaz chaud et la visibilit´e des jets. Les premi`eres cartes ROSAT que j’ai pu voir rapi-dement semblent tr`es prometteuses (par ex. B¨ohringer et al. 1995), mais une ´etude plus approfondie reste `a faire. De mˆeme, ce genre de travail devra ˆetre fait dans le futur avec des cartes en infrarouge lointain pour la composante froide du milieu interstellaire.

Pour l’instant, nous pouvons conclure que des effets intrins`eques sont bien pr´esents dans le rayonnement des jets extragalactiques. Les diff´erentes corr´elations statistiques m’incitent `a penser qu’ils dominent les effets relativistes.

3) Les indices th´eoriques

Lorsqu’on analyse les m´ecanismes d’acc´el´eration des particules, il apparaˆıt assez clairement que les propri´et´es des turbulences magn´etiques, responsables de cette acc´el´eration, doivent d´ependre des propri´et´es respectives du jet et du milieu interstellaire. Cette id´ee avait ´et´e sugg´er´ee par quelques th´eoriciens dans les ann´ees 80 (voir r´ef´erences en Annexe B). Dans mon mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement, je suis all´e plus loin en essayant d’analyser les cons´equences sur les radiosources en g´en´eral et d’en tirer des moyens observationnels de contraindre les processus d’acc´el´eration des particules.

Deux m´ecanismes d’acc´el´eration des particules semblent pouvoir ˆetre suffisamment effi-caces dans les conditions physiques des jets. Ce sont les processus de Fermi premier et deuxi`eme ordre, impliquant la diffusion des ´electrons sur des ondes d’Alfv´en, avec ou sans onde de choc respectivement. Le premier est bien plus efficace en terme de gain en ´energie, mais malheureusement les observations r´ecentes ne montrent pas de chocs forts tels qu’on les aimerait. Peu importe, nous avons besoin de turbulences magn´etiques, qui ne peu-vent provenir que des instabilit´es Kelvin-Helmoltz dans l’interaction du jet avec le milieu interstellaire. C’est la seule source d’´energie pour les ondes d’Alfv´en. Outre la fraction de l’´energie cin´etique du jet inject´ee dans les turbulences MHD (qui d´etermine le taux de turbulence du champ magn´etique), ce sont les plus petites ´echelles qui acc´el`erent les particules responsables du rayonnement.

Le spectre des turbulences est d´etermin´e par l’interaction du jet avec le milieu interstellaire et plus exactement par l’´epaisseur de la couche limite. Celle-ci d´epend essentiellement du rapport de densit´e entre les deux milieux et du nombre de Mach du jet (par ex. Bodo et

Interaction jet/milieu interstellaire

al. 1995). Grossi`erement, en r´egime lin´eaire, l’´echelle la plus instable a approximativement la taille du rayon du jet alors que la plus petite ´echelle instable a la taille de la couche limite. Cette couche limite est d’autant plus large que l’interaction entre le jet et le milieu interstellaire est importante. Les particules ´etant acc´el´er´ees par les petites ´echelles de tur-bulence, il r´esulte que si la couche limite est trop large, l’acc´el´eration deviendra inefficace, donc le rayonnement synchrotron faible voire inexistant. Dans ce cas, le jet perdra plus d’´energie cin´etique au profit du milieu interstellaire (brassage, chauffage, entrainement).

4) Quelques probl`emes avec le mod`ele

Le mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement permet de rendre compte de l’ensem-ble des ph´enom`enes observ´es jusqu’`a pr´esent dans les radiosources d’une mani`ere homog`ene quelle que soit l’´echelle consid´er´ee. Cependant, quelques questions restent en suspens. La premi`ere difficult´e est d’expliquer pourquoi dans les sources unilat´erales, le jet visi-ble reste visivisi-ble sur toute la longueur de la radiosource, de mˆeme que le jet invisivisi-ble reste invisible. La dissym´etrie dans le milieu interstellaire se maintient-elle sur ces ´echelles de dis-tance? Les propri´et´es de la couche limite restent-elles constantes par effet d’entrainement (Bodo et al. 1995; Hardee & Clarke 1995)?

Deuxi`eme difficult´e: il existe une corr´elation tr`es forte dans les sources unilat´erales entre le jet VLBI et le jet `a grande ´echelle, les deux ´etant quasi-syst´ematiquement du mˆeme cˆot´e de la radiosource. C’est le cas par exemple de M87 (Reid et al. 1989) et de NGC6251 (Jones 1986) pour lesquels nous savons que la dissym´etrie de rayonnement est intrins`eque `a toutes les ´echelles. Le cas des compact steep-spectrum sources (CSS) est int´eressant dans ce contexte parce que ce sont de petites radiosources qui montrent des dissym´etries intrins`eques (Saikia et al. 1995). La dissym´etrie du milieu interstellaire se retrouve-t-elle `a des ´echelles inf´erieures au parsec? Comment influence-t-il alors le rayonnement du jet VLBI dans lequel les processus d’acc´el´eration des particules pourraient ˆetre bien diff´erents (cf Chap. V)?

Je n’ai pas encore de r´eponse `a ces deux questions fondamentales. Parmi les d´eveloppements en cours ou envisag´es, une quantification du mod`ele s’impose avec si possible une mod´elisation simple (analytique). Cela pr´ecisera la structure et le comportement de la couche limite, mais ´egalement les caract´eristiques du milieu interstellaire (h´et´erog´en´eit´es, composante chaude ou froide). Ce dernier point est particuli`erement important par rapport aux ob-servations. Pour l’´echelle VLBI, j’ai entam´e une ´etude de la physique du rayonnement `a cette ´echelle (Chap. V) afin d’´etablir un lien ´eventuel avec la grande ´echelle. Cependant, on peut remarquer que les deux points difficiles du mod`ele peuvent se r´esumer en un seul, `a savoir la dissym´etrie maintenue sur toutes les ´echelles, du pc au Mpc. Ceci pourrait trouver une explication simple avec une dissym´etrie initiale dans les propri´et´es des jets, par exemple dans l’intensit´e et/ou la structure du champ magn´etique advect´e dans le jet.

Les jets optiques

IV. Les jets optiques

1) Introduction

Les jets optiques ne pouvaient ne pas faire l’objet d’un chapitre dans ce m´emoire. J’y suis sentimentalement attach´e puisqu’ils ont constitu´e le sujet de ma th`ese d’Universit´e. Mˆeme si j’ai ´evolu´e depuis vers les longueurs d’onde radio des jets VLBI jusqu’aux lobes en passant par l’interaction du jet avec le milieu interstellaire, les jets optiques continuent d’apporter des contraintes tr`es fortes `a la physique des particules relativistes rayonnant en synchrotron. Le Hubble Space Telescope a fait tout ce qu’il ´etait envisageable de faire sur les jets dans le domaine optique. Avec une certaine d´eception, il n’a trouv´e que quelques jets suppl´ementaires, portant `a 7 ou 8 le nombre total de jets synchrotron optiques connus (Macchetto 1996). Cependant, la structure d´etaill´ee des 3 jets principaux (M87, 3C273 et 3C66B) a r´ev´el´e des filamentations inattendues, mettant en difficult´e les processus d’acc´el´eration des particules par un choc fort tout simplement parce qu’on ne voit rien qui ressemblerait `a un choc! On trouvera une illustration de ces r´esultats en Annexe D dans un article consacr´e `a la d´econvolution d’images du HST avant correction de son aberration sph´erique. La correspondance entre les structures optique et radio ainsi que leurs faibles largeurs impliquent que les filaments sont certainement d’origine magn´etique, traduisant par exemple des instabilit´es MHD en 3D (Villata & Ferrari 1994, 1995), des zones de reconnection ou encore des instabilit´es synchrotron (Bodo et al. 1990, 1992). Outre l’avantage que pr´esentent les ´electrons rayonnant en optique d’avoir un temps de vie d’une centaine d’ann´ees seulement, il est un deuxi`eme int´erˆet que seuls les jets optiques apportent pour le moment: ce sont les seuls jets pour lesquels le spectre synchrotron com-plet est connu, incluant notamment la fr´equence de coupure qui traduit l’´energie maximum dans la distribution ´energ´etique des ´electrons relativistes. La recherche de la forme du spec-tre est illustr´ee dans le §2 ci-dessous avec la cartographie dans le domaine millim´etrique du jet de M87. Le spectre complet du jet de 3C66B est utilis´e pour tester le mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement (§3).

2) Le jet de M87: un jet typique?

Le spectre des jets extragalactiques est connu pour ˆetre du rayonnement synchrotron pur, en loi de puissance des longueurs d’onde radio aux longueurs d’onde optique quand le jet est visible en optique. C’est le cas de M87. Mais ceci est vrai `a une interpolation pr`es puisqu’il manque la photom´etrie entre le domaine centim´etrique et l’infrarouge. Avec E. Davoust et V. Despringre, nous avons donc propos´e d’observer le jet de M87 `a 3 mm de longueur d’onde avec l’interf´erom`etre du Plateau-de-Bure de l’IRAM, pour combler partiellement ce trou. Des donn´ees `a trois et quatre antennes ont ´et´e obtenues et sont pr´esent´ees en Annexe C. La r´esolution ´etant de l’ordre de 2”, il est possible de compl´eter le spectre des quatre nodosit´es principales du jet. Cette r´esolution correspond `a la r´esolution moyenne des observations dans tous les domaines de longueurs d’onde. On obtient finalement que

Les jets optiques

les valeurs `a 3 mm semblent ˆetre l´eg`erement inf´erieures `a l’interpolation entre la radio et l’optique. Si ce r´esultat est confirm´e, par exemple par des observations `a 1.3 mm, l’id´ee d’un spectre synchrotron unique de la radio `a l’optique serait remise en cause.

Par ailleurs une structure ´etendue est tr`es bien visible autour du noyau de M87 (Fig. C2 et C5). Apr`es une recherche approfondie de toutes les erreurs intrumentales possibles, il nous a fallu conclure que (i) soit il s’agit d’un artefact de cause inconnue, (ii) soit cette structure est r´eelle. Le r´eseau BIMA aux Etats-Unis a observ´e M87 `a la mˆeme longueur d’onde d´ebut 1996 (R. Forster, communication priv´ee). Rien n’est visible sur cette carte mais l’autocalibration (que nous n’avons pas pu effectuer `a cause du nombre insuffisant d’antennes) a peut-ˆetre effac´e cette structure. A mon avis, l’affaire n’est pas totalement close.

3) 3C66B: une source unique

Tous les jets optiques connus sont unilat´eraux, leur contrepartie radio ´etant elle aussi unilat´erale. Il existe une seule exception: 3C66B. Pourquoi cela est-il une chance? Parce que la comparaison des fr´equences de coupure dans deux jets oppos´es est le seul moyen de savoir si les rayonnements des deux jets sont intrins`equement diff´erents. La fr´equence de coupure est en effet, dans un spectre synchrotron, la caract´eristique la plus sensible `a la microphysique. Dans le cas de M87, on a une limite sup´erieure `a l’intensit´e du contrejet invisible telle qu’on peut d´ej`a affirmer qu’il rayonne plus faiblement que le jet visible. Mais dans le cas de 3C66B, on peut faire plus puiqu’on peut corriger d’un ´eventuel effet Doppler en consid´erant le rapport d’intensit´e dans le domaine radio. On obtient ainsi le spectre synchrotron qu’on devrait observer pour le contrejet de la radio jusqu’`a l’optique. Il s’agit donc l`a d’un moyen unique pour tester l’influence de l’effet Doppler. Apr`es 15 heures de pose effective au CFHT (Annexe F), je trouve que le contrejet n’a pas l’intensit´e optique attendue par l’aberration relativiste. Soit les quelques nodosit´es optiques visibles (Fig. F2 et F3) appartiennent bien au contrejet auquel cas ils sont beaucoup plus brillants. Soit ces nodosit´es n’ont rien `a voir avec la radiosource auquel cas le contrejet, non d´etect´e, serait plus faible qu’attendu en optique. Dans tous les cas, la radiosource 3C66B pr´esente deux jets oppos´es qui n’ont pas le mˆeme spectre synchrotron au niveau de la fr´equence de coupure. Ceci est la preuve la plus forte et la plus directe en faveur du mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement pr´esent´e au chapitre III.

Les jets VLBI

V. Les jets VLBI

1) Introduction

La raison essentielle pour laquelle j’ai ´et´e amen´e `a m’int´eresser aux jets VLBI est de comprendre pourquoi ces jets (presque toujours unilat´eraux) pointent vers le jet le plus brillant `a grande ´echelle. L’explication est ´el´ementaire si on en croit l’aberration relativiste, mais comme nous avons vu pr´ec´edemment, cette explication n’est pas applicable `a M87 entre autres et n’est pas compatible avec le fait que les dissym´etries de brillance `a grande ´echelle soient intrins`eques (Chap. III). L`a encore, il faut comprendre ce qui rayonne dans les jets VLBI. Autant dans les jets `a grande ´echelle, des m´ecanismes de r´eacc´el´eration des particules sont n´ecessaires, autant `a l’´echelle du parsec il semble plus probable que des bouff´ees de particules relativistes soient directement ´eject´ees du cœur du noyau actif et se propagent sous la forme des nodosit´es observ´ees. Ces nodosit´es VLBI sont c´el`ebres pour pr´esenter souvent des mouvements superluminiques et sont parfois interpr´et´ees comme ´etant des ondes de chocs relativistes (voir par exemple G´omez et al. 1995 et r´ef´erences en Annexe E). Cependant la stabilit´e d’une telle configuration (jet parcouru par des chocs r´ep´et´es) n’est pas d´emontr´ee. Je pr´ef`ere me placer dans le contexte de jet `a deux fluides dont j’ai d´ej`a parl´e. Ici, des paquets de paires ´electrons-positrons, cr´e´es au centre du jet MHD `a environ 10−3 <sub>pc du trou noir lors de processus `a l’origine des rayonnements γ dans</sub>

les AGN, se propagent le long du jet MHD sur des distances pouvant atteindre le kpc. La stabilit´e de cette configuration faisceau-plasma a ´et´e initialement d´emontr´ee par Sol et al. 1989 (voir autres r´ef´erences en Annexe E). Je pr´esente ci-dessous (§V.3) les premiers r´esultats d’un travail dont l’objectif est de synth´etiser des cartes VLBI `a partir de cette id´ee.

Il apparaˆıt de plus en plus ´evident que la structure fine des jets est tr`es compliqu´ee. Seules des techniques de tr`es haute r´esolution angulaire permettront d’analyser plus finement la structure tridimensionnelle des jets, la localisation du rayonnement synchrotron que nous d´etectons, et la structure et le rˆole exact du champ magn´etique. De plus, ce qui se passe tout pr`es du disque d’accr´etion est fondamental pour comprendre la fa¸con dont les jets sont form´es. Ce sont aussi des raisons pour lesquelles j’ai souhait´e apprendre les techniques d’observations en VLBI (§V.2).

Toute cette partie concernant la VLBI a constitu´e le sujet de th`ese de Vincent Despringre (1996).

2) Le jet de 3C66B du parsec au kiloparsec

Les donn´ees VLBI sont des donn´ees difficiles `a obtenir dont le traitement requiert beau-coup de soin, de prudence et un minimum d’exp´erience pour ne pas faire apparaˆıtre trop d’art´efacts. De plus, la structure des jets VLBI ´etant complexe et changeante (nodosit´es plus ou moins bien d´efinies se d´epla¸cant sur des trajectoires non rectilignes avec des vitesses

Les jets VLBI

non constantes, i.e. Qian et al. 1996; Zensus 1995), je suis persuad´e que les strat´egies ob-servationnelles et les r´esultats qui en sont d´eduits d´ependent sensiblement de l’id´ee qu’on se fait d’un jet. Si on imagine des ondes de chocs provenant du centre de l’AGN, alors on va chercher des structures bien individualis´ees se d´epla¸cant vers l’ext´erieur! En y re-gardant de pr`es, on s’aper¸coit que l’identification des nodosit´es d’une ´epoque `a l’autre est soumise `a un certain arbitraire. Si on autorise des mouvements de phase (du style effet ciseau d´ecrit dans Fraix-Burnet, 1990) ou des d´eplacements vers le centre, alors la situation devient un peu plus complexe. De tels mouvements de phase semblent avoir ´et´e clairement identifi´es (P. Wilkinson, communication priv´ee) lors d’une analyse tr`es fine `a tr`es haute r´esolution. Quoi qu’il en soit, les observations devraient ˆetre rapproch´ees de quelques mois seulement, et non pas d’une ann´ee comme dans la plupart des cas, et syst´ematiquement `a plusieurs fr´equences quasi-simultan´ees pour tenter de d´ejouer les effets d’opacit´e sur la position apparente d’une nodosit´e.

3C66B IPOL 4996.990 MHZ WSRT_RES.ICLN.50

Peak flux = 3.2722E-01 JY/BEAM Levs = 1.0000E-03 * ( -1.00, 1.000, 2.000, 4.000, 8.000, 16.00, 32.00, 64.00, 128.0, 256.0, 512.0, 1024.) DECLINATION (B1950) RIGHT ASCENSION (B1950) 02 20 15 10 05 00 19 55 42 47 00 46 30 00 45 30 00 44 30

Figure 1: Carte de 3C66B `a 5 secondes d’arc de r´esolution avec l’interf´erom`etre de Westerbork.

Notre premi`ere exp´erience en VLBI a consist´e en l’utilisation simultan´ee de 3 r´eseaux compl´ementaires sur une source jamais cartographi´ee `a ces ´echelles, 3C66B. En collabo-ration avec Alain Baudry et Vincent Despringre, nous avons observ´e `a 6 cm de longueur d’onde, avec 9 antennes du r´eseau europ´een de VLBI (EVN), en mˆeme temps que les interf´erom`etres MERLIN en Angleterre et Westerbork au Pays-Bas (Despringre 1996; De-springre, Fraix-Burnet & Baudry, en pr´eparation). Nous obtenons donc la cartographie de cette radiosource aux ´echelles allant de 0.4 pc `a 1 kpc environ (Fig. 1 et Fig. 2). En principe, nous aurions pu examiner la partie interm´ediaire entre le jet VLBI et le jet `a grande ´echelle, zone de transition entre deux r´egions dont je pense que les m´ecanismes de rayonnement synchrotron sont diff´erents. Malheureusement, si nous d´etectons bien le jet VLBI (du cˆot´e du jet le plus brillant `a l’´echelle du kpc), nous ne voyons rien entre environ

Les jets VLBI

10 et 400 pc du centre de la galaxie. Ce r´esultat est clairement limit´e par la sensibilit´e insuffisante du r´eseau MERLIN.

3C66B LL 4974.990 MHZ EVN-MERLIN.LCLN.145

Peak flux = 1.7185E-01 JY/BEAM Levs = 2.5000E-04 * ( -1.00, 1.000, 2.000, 4.000, 8.000, 16.00, 32.00, 64.00, 128.0, 256.0, 512.0, 1024.) DECLINATION (J2000) RIGHT ASCENSION (J2000) 02 23 11.403 11.402 11.401 11.400 11.399 42 59 11.43 11.42 11.41 11.40 11.39

Figure 2: Carte de 3C66B `a 5 mas de r´esolution avec les r´eseaux EVN et MERLIN combin´es.

A cause de probl`emes techniques sur certaines antennes, nous avons perdu les grandes lignes de base initialement pr´evues pour ces observations, de sorte que nous ne distinguons que deux nodosit´es un peu allong´ees dans le jet VLBI, mais aucune structure transversale au jet (Fig. 2). N´eanmoins, l’information est tout de mˆeme d´ej`a int´eressante avec l’allongement des nodosit´es et la l´eg`ere oscillation de leur trajectoire par rapport `a la direction du jet `a grande ´echelle. Ce r´esultat va justifier une ´etude plus approfondie de 3C66B avec des observations multi-fr´equences quasi-simultan´ees, en polarisation, `a plusieurs ´epoques assez rapproch´ees, si possible sur quelques ann´ees, afin d’analyser les changements fins de struc-tures. Ce genre d’information est indispensable pour d´eterminer la nature des nodosit´es dans les jets VLBI.

3) Mod´elisation des jets VLBI

Comme d´ej`a dit au §V.1, les nodosit´es VLBI, comme celles de 3C66B pr´esent´ees au para-graphe pr´ec´edent, seraient dans notre mod`ele des paquets d’´electrons-positrons relativistes venant d’une r´egion tr`es proche du trou noir central (Fig. 3). Tous les ingr´edients th´eoriques existent `a ce niveau, de sorte que grˆace aux observations allant de l’optique jusqu’aux rayons γ de AGN, il est possible de contraindre les diff´erentes propri´et´es de ces

Les jets VLBI γ B MHD jet Relativistic Beam electron-positron electron-proton γ

Figure 3: Sch´ema d’une future nodosit´e VLBI.

Figure 4: Nuage mod´elis´e avec un champ magn´etique turbulent.

particules `a environ 10−3 <sub>pc du trou noir. Que va-t-on alors observer `a l’´echelle VLBI,</sub>

c’est-`a-dire `a un parsec environ?

Vincent Despringre et moi-mˆeme avons termin´e la premi`ere partie (Despringre & Fraix-Burnet, 1997, Annexe E) de ce travail en produisant des cartes synth´etiques de jets VLBI, constitu´es de paquets d’´electrons-positrons relativistes, dont les propri´et´es sont bas´ees sur les contraintes hautes ´energies mais aussi sur l’intensit´e synchrotron produite qui doit correspondre aux observations typiques de jets VLBI. La vitesse d’ensemble de ces paquets est relativiste et la trajectoire est h´elico¨ıdale comme les observations semblent l’indiquer. Le champ magn´etique est ici homog`ene et parall`ele `a la trajectoire. L’id´ee ´etait de montrer qu’avec ce mod`ele `a deux fluides on pouvait reproduire tout-`a-fait les observations VLBI. Le r´esultat est plutˆot probant, d’autant plus que le jet MHD et la trajectoire h´elico¨ıdale sont suppos´es immobiles par rapport `a l’observateur! Cela peut paraˆıtre ridicule, mais

Les jets VLBI

notre travail montre bien que la cin´ematique du jet MHD importe finalement peu.

La polarisation fournit une contrainte importante sur la structure r´eelle du champ magn´etique ainsi que sur son niveau de turbulence. La deuxi`eme partie de ce travail a ´et´e effectu´ee par Vincent Vigon (stagiaire INSA Rouen) et moi-mˆeme afin d’introduire dans la simu-lation un champ al´eatoire `a l’int´erieur du nuage. Nous avons g´en´er´e un champ turbulent ob´eissant `a une loi de puissance sur 3 ´echelles de longueur en ayant en arri`ere-pens´ee une distribution du type Kolmogorov (B ∝ l1_/3

) ou Kraichnan (B ∝ l1_/4

). Je n’ai encore pas eu le temps d’exploiter le code num´erique pour montrer ici des cartes synth´etiques en polarisation (voir cependant la Fig. 4 pour l’intensit´e), mais il est ´evident qu’avec notre champ r´ealiste physiquement, les deux contraintes essentielles des observations VLBI, `a savoir un taux de polarisation tr`es ´elev´e (disons de 15 `a 70%!) et une orientation dans les structures souvent perpendiculaire au jet (par ex. Cawthorne et al. 1993), vont ˆetre extrˆemement fortes. C’est ce genre de contraintes qui discriminera entre notre mod`ele et le mod`ele de chocs.

Turbulences magn´etiques

VI. Turbulences magn´

etiques

Les m´ecanismes d’acc´el´eration des particules relativistes envisag´es jusqu’`a pr´esent dans les jets `a grande ´echelle font tous appel aux turbulences magn´etiques et plus particuli`erement aux ondes d’Alfv´en. Ces turbulences MHD ne peuvent ˆetre engendr´ees que par l’instabilit´e de Kelvin-Helmholtz due `a l’interaction du jet avec le milieu interstellaire. C’est en ef-fet la seule source possible d’´energie pour les turbulences. De plus ce m´ecanisme explique parfaitement bien pourquoi le rayonnement synchrotron des jets semble provenir essentielle-ment des bords du jet. La th´eorie lin´eaire de l’instabilit´e de Kelvin-Helmoltz est tr`es bien connue, mˆeme en pr´esence d’un champ magn´etique. D’apr`es les r´esolutions num´eriques du probl`eme lin´eaire, nous savons que l’´echelle de turbulence qui se d´eveloppe le plus rapide-ment est de l’ordre du rayon du jet, et que les ´echelles inf´erieures `a l’´echelle du gradient transverse (ou ´epaisseur de la couche limite) sont stables. Le rapport entre les densit´es du jet et du milieu interstellaire influe sur l’´echelle du gradient transverse, donc sur la plus petite ´echelle instable (voir r´ef´erences en Annexe B). Cependant l’analyse lin´eaire ne nous dit rien ni sur l’´evolution des instabilit´es ni sur la fraction d’´energie cin´etique du jet qui passe dans les turbulences magn´etiques. D’o`u la n´ecessit´e d’aborder le probl`eme non-lin´eaire.

L’ensemble du processus menant de l’interaction du jet avec le milieu interstellaire au rayonnement synchrotron a ´et´e ´etudi´e assez quantitativement en admettant qu’un certain pourcentage (entre 1 et 10%) d’´energie cin´etique du jet passe dans les turbulences d’Alfv´en (voir par exemple Eilek & Henriksen 1984). Mais la valeur de ce param`etre est cruciale dans les m´ecanismes d’acc´el´eration des particules: s’il est trop faible, il faudra alors envisager d’autres m´ecanismes d’acc´el´eration (reconnection ou autres encore). C’est pourquoi je tente depuis quelques ann´ees d’estimer quantitativement le taux de turbulences dans les jets `a partir des ´equations MHD en approximation magn´etostatique:

                                         ∂ρ ∂t + ∇ (ρv) = 0 ρ ∂v ∂t + (v · ∇) v  = J∧ B c − ∇P ∇ ∧ B = 4π c J ∇ ∧ E = −1 c ∂B ∂t ∇ · B = 0 ∇ · E = 0 J ∧ B c = en  E+ v∧ B c 

La derni`ere ´equation est l’´equation d’Ohm g´en´eralis´ee incluant l’effet Hall qui assure ici la dispersion. Dans un milieu homog`ene, lorsque la non-lin´earit´e est juste compens´ee par la dispersion, on obtient l’´equation de Schr¨odinger non-lin´eaire d´erivative (DNLS):

Turbulences magn´etiques ∂B ∂t + vA ∂B ∂z + vA 4 ∂ ∂z |B| 2 B
+ i v 2 A 2Ωi ∂2 B ∂z2 = 0

o`u B = Bx± iBy et le champ homog`ene B0 est selon l’axe des z.

Cette ´equation d´ecrit la propagation d’ondes d’Alfv´en non-lin´eaires le long du champ magn´etique (Mjølhus 1976; Spangler & Sheerin 1982; Gosh & Papadopoulos 1987; Kennel et al. 1988; Cramer 1991). Elle poss`ede des solutions analytiques sous forme d’ondes solitaires ou de solitons qui sont en r´ealit´e des enveloppes de paquets d’ondes. L’int´erˆet de cette approche est l’existence de solutions analytiques, mais elle n’est valable qu’`a une dimension (propagation parall`ele dans un milieu homog`ene).

D`es qu’on passe `a deux dimensions (gradient transverse), aucune th´eorie simple n’existe encore. Des solutions sous forme d’ondes solitaires de surface ont ´et´e trouv´ees mais unique-ment dans le cas incompressible inapplicable aux jets extragalactiques (Malik & Singh 1985, 1986) ou pour des ´echelles de gradient transverses grandes par rapport aux turbu-lences d’Alfv´en. Il s’agit donc d’un domaine tr`es peu explor´e au niveau math´ematique et diff´erentes approches (variables ´etir´ees, th´eorie lagrangienne) qui me semblaient possibles n’ont rien donn´e pour le moment. J’essaie actuellement de consid´erer une perturbation transverse sur un soliton d’Alfv´en. Cette approche a fourni des r´esultats tr`es int´eressants sur les ondes de Langmuir (Pelletier et al. 1988), mais sa transposition aux ondes d’Alfv´en n’est pas simple, et encore moins dans le cas d’un gradient transverse qui est abrupte par rapport `a l’´echelle des modes les plus instables.

Projets et perspectives

VII. Projets et perspectives

1) L’´etat du mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement

Les th´eoriciens ont, me semble-t-il, toujours admis ais´ement que le rayonnement n’avait pas de raison d’ˆetre identique dans les deux jets oppos´es d’une mˆeme radiosource. J’ai pouss´e cette id´ee jusqu’au bout pour en conclure que ces dissym´etries de rayonnement dans les jets sont n´ecessairement des dissym´etries soit dans le milieu interstellaire, soit dans les propri´et´es d’extraction des jets. Le prouver observationnellement ´etait autrement plus difficile. Je me suis donc attel´e `a chercher des signes de dissym´etrie intrins`eque et je pense avoir aujourd’hui des preuves convaincantes que les radiogalaxies ne sont pas aussi sym´etriques qu’on aimerait le croire. Cet aspect observationnel de mon travail est donc termin´e pour moi, mˆeme si les observateurs ne sont pas encore totalement convain-cus. Je n’ai pas encore r´eussi `a leur faire admettre que le milieu interstellaire puisse ˆetre dissym´etrique dans une galaxie. Cependant, l’id´ee a germ´e et d’ici peu des observations pourraient mettre tout le monde d’accord.

Il faudrait une cartographie `a r´esolution suffisante (disons 1 seconde d’arc) sur un nombre cons´equent de radiosources unilat´erales et bilat´erales dans les domaines X et infrarouge/ sub-mm pour ´etudier les composantes chaudes et froides du milieu interstellaire. Une compilation des images ROSAT de radiosources serait `a faire en regardant explicitement les dissym´etries ainsi que les corr´elations ´eventuelles avec la visibilit´e des jets. Des corr´elations entre les dissym´etries des radiosources et du gaz ionis´e ont d´ej`a ´et´e trouv´ees, mais le lien entre les processus de ionisation du milieu interstellaire et le rayonnement synchrotron des jets n’est pas du tout direct. L’´etude des galaxies de Seyfert par le HST (Capetti et al. 1996) r´ev`ele de nombreuses r´egions ionis´ees le long des jets et une ´etude fine serait `a mˆeme de caract´eriser l’interaction du jet avec le milieu interstellaire.

Des observations radio d´etaill´ees de tous les types de sources (bilat´erales notamment) sont entreprises et commencent `a montrer `a mon avis clairement que l’aberration relativiste est bien trop simpliste pour expliquer les dissym´etries.

Personnellement, dans le cadre du mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement, j’envisage seulement une ´eventuelle compilation des donn´ees X, ainsi que des observations infrarouge (voir §VII.2). Autant les th´eoriciens aiment les observations aux r´esultats clairs et indiscutables, autant les observateurs sont fervents de mod`eles quantitatifs simples. C’est donc plutˆot une ´etude quantitative du mod`ele que je souhaite d´evelopper (§VII.3).

2) L’avenir des observations

Il y a trois directions que j’aimerais d´evelopper ou voir se d´evelopper: la cartographie syst´ematique des radiosources en IR/IR lointain/sub-mm/mm, la VLBI centim´etrique en multi-fr´equences simultan´ees, multi-p´eriodes rapproch´ees et en polarisation, enfin la VLBI millim´etrique.

Projets et perspectives

Le spectre synchrotron des jets pr´esente une coupure `a haute fr´equence qui ne nous est accessible pour le moment que dans le cas des jets optiques, c’est-`a-dire quelques pourcents seulement des jets radio! Pour tous les autres, cette coupure doit apparaˆıtre quelquepart entre le millim´etrique et l’infrarouge. Or cette fr´equence de coupure correspond `a l’´energie maximale des ´electrons relativistes, et est tr`es sensible au m´ecanisme d’acc´el´eration (Fraix-Burnet & Pelletier 1991). Les observations de jets en sub-millim´etriques ne sont encore pas accessibles, mais nous pourrions continuer les observations avec le Plateau-de-Bure (§IV.2) sur quelques radiosources. L’infrarouge lointain devra peut-ˆetre attendre FIRST, mais je compte entamer rapidement une s´erie d’observations infrarouge au sol en utilisant l’optique adaptative, en commen¸cant bien entendu par le contrejet de 3C66B. En corollaire de ces observations infrarouge de jets, se trouve l’´etude de la composante froide du milieu interstellaire (voir §VII.1) dans les radiosources.

De nombreux jets VLBI (plus d’une centaine) sont maintenant cartographi´es la plupart du temps `a plusieurs ´epoques. La mod´elisation des jets VLBI m’a amen´e `a d´efinir la seule strat´egie observationnelle apportant v´eritablement une information sur la physique des structures observ´ees. Cela consiste en des observations `a 3 fr´equences afin d’analyser les ef-fets d’opacit´e. Ces fr´equences devront ˆetre quasi-simultan´ees et r´ep´et´ees tr`es r´eguli`erement parce que les structures complexes se d´eplacent parfois rapidement `a l’´echelle de quelques mois seulement. L’instrumentation actuelle (EVN, VLBA) rend possible des observations 2 ou 3 fois par an qui faciliterait grandement l’identification des composantes d’une obser-vation `a l’autre. Il faudrait faire ce genre d’obserobser-vations rapproch´ees sur au moins quelques sources pendant quelques ann´ees. Je vais proposer prochainement de le faire sur 3C66B. La polarisation devra ˆetre incluse, mˆeme si la calibration n’est pas simple, parce que c’est sans aucun doute un param`etre tr`es contraignant pour les mod`eles et qui je pense peut ˆetre d´eterminant pour discriminer entre les mod`eles de chocs et le mod`ele de nuages que je propose.

Les astronomes veulent toujours plus de r´esolution. Mais dans le cas des AGN, il faut avouer que l’apport de l’interf´erom´etrie `a des longueurs d’onde de plus en plus courtes est all´echant: les observations VLBI dans les longueurs d’onde millim´etriques atteindront une r´esolution de l’ordre de 10−2 _{pc dans les objets proches. Non seulement elles nous}

d´evoileront les structures fines des jets VLBI (nature des nodosit´es, trajectoires, orientation du champ magn´etique, etc...), mais surtout elles nous r´ev`eleront des images des jets `a des distances tr`es faibles du disque d’accr´etion, dans des r´egions o`u les nodosit´es VLBI pourraient se former `a partir des processus d’´emission de rayonnement γ et o`u la collimation du jet est susceptible de prendre son allure d´efinitive. Il ne faut pas oublier en effet qu’aux distances du parsec typiquement r´esolues en VLBI, le jet, relativement cylindrique, fait plusieurs dixi`emes de parsec de rayon, soit grosso modo 1000 fois plus que le rayon du disque d’accr´etion `a partir duquel il est extrait. Il doit donc exister une r´egion d’expansion forte du rayon du jet avant la collimation quasi-cylindrique observ´ee. La VLBI millim´etrique en est `a ses d´ebuts mais des programmes d’observation sont maintenant fr´equemment effectu´es et j’envisage quelques propositions particuli`erement sur des AGN ´emetteurs en rayons γ (voir aussi §VII.5).

Pour terminer avec les aspects observationnels concernant directement les jets, il serait int´eressant de tester deux id´ees nouvelles.

Projets et perspectives

La premi`ere est que les jets VLBI sont a priori susceptibles de rayonner jusque dans le domaine optique. C’est un point qui est ais´ement calculable dans le cadre du mod`ele pr´esent´e en §V.3 et qu’on pourra tester avec le mode interf´erom´etrique du VLT sur des ´echelles comparables `a celles de la VLBI millim´etrique.

La seconde id´ee consiste en la recherche de radiosources invisibles. En effet, il est clair maintenant qu’un jet peut exister sans rayonner (ou tr`es faiblement) d’apr`es tout ce qui a ´et´e dit notamment dans ce m´emoire. N’en serait-il pas de mˆeme pour les lobes? Ceci est un peu moins ´evident dans l’´etat actuel de nos connaissances sur la physique du rayonnement des lobes, mais il devrait ˆetre possible de d´etecter la pr´esence d’un lobe invisible par l’observation du gaz X dans une galaxie ou le gaz ionis´e dans le milieu interstellaire. Des observations HST et ROSAT ont montr´e des signes ´evidents d’interaction, le jet ou le lobe comprimant ou repoussant la mati`ere environnante. Je ne pense pas pouvoir r´esoudre de cette mani`ere le probl`eme de la dichotomie entre les sources ´emettrices et non-´emettrices en radio (radio-loud et radio-quiet), mais nous en apprendrions beaucoup sur la physique des lobes. Cela constituerait de plus une preuve suppl´ementaire en faveur du concept de jet `a deux fluides distinguant la composante radiative de la composante dynamique.

3) Mod´elisation du rayonnement des radiosources

Le mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement doit ˆetre quantifi´e. Il faudra donc poursuivre dans l’´etude des turbulences d’Alfv´en non-lin´eaires d´ecrite au chapitre VI. Il faut ´egalement mettre au point une mod´elisation simple qui permettra aux observateurs de d´eduire les param`etres physiques dans le cadre du concept de jet `a deux fluides. Je commence ce travail en essayant d’interpr´eter un diagramme corr´elant la visibilit´e d’un jet avec la longueur du lobe correspondant dans les sources unilat´erales. Si l’expansion des radiosources (mesur´ee par la longueur du lobe, c’est-`a-dire par la distance du cœur `a l’extr´emit´e du lobe) ´etait parfaitement sym´etrique, la vitesse finie de la lumi`ere im-pliquerait que le lobe le plus loin serait moins long parce que le rayonnement qui nous parvient aurait ´et´e ´emis `a un ˆage moindre de la radiosource. Dans l’interpr´etation de l’unilat´eralit´e en terme d’aberration relativiste, le jet visible pointe vers nous, donc le lobe correspondant au jet visible devrait ˆetre syst´ematiquement plus long. Mais les ob-servations montrent que seulement 60% des jets visibles sont du cˆot´e du lobe le plus long (Scheuer, 1995; C. Kotanyi sur un ´echantillon essentiellement ind´ependant). Ceci est en contradiction flagrante avec l’aberration relativiste. Scheuer trouve que les 60% peuvent s’expliquer avec une faible vitesse d’expansion des lobes (0.05-0.1 c). Outre le fait que je ne trouve pas son ajustement tr`es convaincant, il reconnaˆıt lui-mˆeme que des effets in-trins`eques (dissym´etries dans la propagation des deux jets par exemple) doivent dominer pour expliquer les 40% de jets visibles qui pointent vers le lobe le plus court (voir aussi Best et al. 1995). Avec C. Kotanyi, nous essayons d’interpr´eter ces r´esultats dans le cadre de mon mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement. Nous avons l`a une preuve que l’environnement dans lequel se propagent les lobes est dissym´etrique (si on admet que les jets sont initialement identiques, voir Chap. II), mais je souhaiterais rendre ces r´esultats coh´erents avec le fait que, dans mon mod`ele, le jet qui rayonne se propage dans le milieu le moins dense. Je m’attend donc `a un exc`es de jets du cˆot´e du lobe le plus long, sans toutefois pr´evoir n´ecessairement un effet syst´ematique. Ceci est parfaitement compatible

Projets et perspectives

avec les observations, mais il faut n´eanmoins comprendre comment un jet peut int´eragir suffisamment avec le milieu interstellaire pour ne pas rayonner, tout en se propageant plus loin que son homologue oppos´e qui lui rayonne. Ce travail est en cours, et il apparaˆıt que les gradients de densit´e rencontr´es par le jet pourraient influer non seulement sur la vitesse d’expansion de la radiosource, mais peut-ˆetre ´egalement sur la couche limite des jets, donc sur le rayonnement (voir par exemple les simulations num´eriques de Wiita et al. 1990, Hardee et al. 1992).

Le mod`ele de jets VLBI doit ˆetre compl´et´e par une ´etude cin´etique du comportement d’un nuage d’´electrons-positrons relativistes se propageant dans un jet MHD entre des distances de 10−3 <sub>pc `a 1 pc environ, en prenant en compte les contraintes de rayonnement</sub>

hautes-´energies tr`es pr`es de l’AGN. Nous aurions alors un spectre (continuum) synth´etique complet d’un AGN de la radio jusqu’aux rayons γ. Surtout, les propri´et´es observ´ees des nodosit´es VLBI seraient des contraintes pour la physique de ce qui se passe dans les r´egions centrales inaccessibles `a l’imagerie.

L’ensemble de ces mod´elisations fournira une vision auto-coh´erente du rayonnement syn-chrotron des radiosources de 10−3 _{pc `a quelques Mpc. Ne restera alors plus qu’`a consid´erer}

la physique interne des lobes dans ce sch´ema global.

4) Turbulences, m´ecanismes d’acc´el´eration des particules

Outre l’´etude des instabilit´es d’Alfv´en non-lin´eaires d´ej`a mentionn´ee (Chap. VI), il pour-rait ˆetre utile d’envisager d’autres m´ecanismes permettant d’acc´el´erer les particules. En effet dans les processus envisag´es actuellement (diffusion sur des ondes d’Alv´en avec ou sans choc), le probl`eme de l’injection des particules (pr´eacc´el´eration pour atteindre la r´esonance entre particule et onde) n’est toujours pas r´esolu. Les images `a haute r´esolution ne mon-trent pas de chocs forts qui de toutes mani`eres auraient produit trop de rayonnement synchrotron optique (Fraix-Burnet & Pelletier, 1991). Enfin, il est permis de douter de l’efficacit´e de l’acc´el´eration en l’absence de choc ´etant donn´e que les taux de polarisation observ´es (jusqu’`a 20-30% et mˆeme 60-70% dans certains jets VLBI) impliquent des taux de turbulence modestes. Les structures filamentaires observ´ees ´etant tr`es certainement des structures magn´etiques, des m´ecanismes d’acc´el´eration par reconnection dans les jets devraient ˆetre consid´er´es s´erieusement (Romanova & Lovelace 1992).

La couche limite entre le jet et le milieu interstellaire joue un rˆole crucial, tout parti-culi`erement dans le cadre du mod`ele de dissym´etrie intrins`eque de rayonnement. C’est pourquoi avec M. Hanasz nous avons envisag´e d’´etudier l’influence d’un gradient trans-verse (en densit´e et en vitesse) sur la propagation des modes de r´eflexion de l’instabilit´e Kelvin-Helmoltz. La pr´esence de ce gradient (par exemple sous forme d’une couche lim-ite indulim-ite par l’instabilit´e de Kelvin-Helmoltz) pourrait cr´eer une instabilit´e secondaire responsable de l’explosion de la couche limite mise en ´evidence dans certaines simulations num´eriques. Cette instabilit´e secondaire pourrait aussi expliquer l’´elargissement soudain de certains jets. Une autre question `a r´esoudre serait de savoir si le cocon peut rayonner en synchrotron comme on pourrait le penser dans le cas de 3C273.

Enfin, il apparaˆıt de plus en plus opportun de prendre en compte une possible dissym´etrie initiale des jets en ´etudiant quel type de dissym´etrie pourrait se propager avec le jet `